Параметрична генерація і вимушене розсіяння світла

З’ясуємо спочатку фізичний бік процесу параметричної взаємодії електромагнітних хвиль у нелінійному середовищі, користуючись звичайними коливальними контурами, зв’язаними між собою нелінійним елементом N (рис. 9,а).

На нелінійний елемент N діє поле накачування з частотою ₁. З цим нелінійним елементом зв’язані два LCR – контури: “сигнальний” і “холостий”, власні частоти яких ₂ і _о задовольняють співвідношення

. ()

Ця схема є аналогом нелінійної трирівневої квантової системи (рис 9,б), яка перебуває в полі накачування з частотою ₁₂. Відповідно перехід 3-2 називатиметься сигнальним переходом на частоті ₃₁, а перехід 2-1 – холостим на частоті ₂₁.

При накачуванні виникає, самозбудження або з’являється додатковий негативний опір відразу в двох контурах, що еквівалентне появі умов “від’ємної” температури в енергетичних інтервалах 1-2 і 2-3 нелінійної квантової системи.

Накачування і поле одного з контурів створюють поле в другому контурі з такою фазою, що робота цього поля стає від’ємною. Це призводить до того, що коли один з контурів, наприклад “холостий”, вилучити з системи, то другий контур не збуджуватиметься, отже, при настанні стійкого насичення в “холостому” інтервалі квантової системи “сигнальний” перехід не працюватиме.

Як бачимо, параметричне збудження пов’язане не тільки з нелінійним елементом або нелінійною сприйнятливістю, але й є властивістю системи контурів або нелінійної квантової системи.

Зауважимо, що ефективна параметрична взаємодія потребує виконання умови синхронізму і, крім того, поява негативного або позитивного опору істотно залежить від наявності “холостої” хвилі.

Тепер розглянемо механізм комбінаційної взаємодії електромагнітних хвиль у нелінійному середовищі, користуючись аналоговою моделлю коливальних контурів (рис.10, а).

Розглянемо як нелінійну систему дворівневу молекулярну систему (рис.10,б), еквівалентну “холостому” контуру частоти _о = ₁₂. У такій системі поле накачування з частотою ₁ викликає негативний опір (або умову “від’ємної” температури в молекулярній системі), який виникає, якщо за прикладом параметричної взаємодії (див. рис.10, а) “під’єднати” пробний контур частоти ₂ = ₁ – _о, тобто змінити дворівневу систему трирівневою.

Таким чином, якщо в середовищі *(у нашому прикладі – у молекулярному середовищі) у якому є резонансне поглинання на частоті _о, поширюється електромагнітна хвиля з частотою ₁_о, то на частоті ₂ = ₁ – _о виникає негативне поглинання в середовищі. Хвиля з частотою ₂, що виникла, посилюватиметься, внаслідок чого виникне позитивне поглинання на частоті ₁.

Отже, хвиля з частотою ₁ убуватиме, трансформуючись у хвилю з частотою ₂. Таке перетворення хвиль відбуватиметься з втратою енергії, зокрема у вигляді спонтанного випромінювання частоти _о, тому що в середовищі відбувається поглинання на частоті _о.

Відзначимо, що з “під’єднанням” пробного контуру частоти ₂ = ₁ – _о параметричне збудження можна розглядати як комбінаційне індуковане випромінювання на “холостому” контурі з частотою _о.

Істотна якісна відмінність між механізмами параметричної комбінаційної взаємодії хвиль така: якщо для ефективної параметричної взаємодії потрібні умови синхронізму, то для комбінаційної взаємодії такої умови немає, бо при комбінаційній взаємодії в середовищі створюється негативне поглинання і відбувається посилення хвилі на частоті ₂ = ₁ – _о; у випадку параметричної взаємодії одна хвиля створює негативне або позитивне поглинання для іншої, проте, цей опір залежить від наявності “холостої” хвилі, чого не буває при комбінаційній взаємодії.

На основі параметричної взаємодії електромагнітних хвиль у нелінійному середовищі можна здійснити генерацію світла на заданій довжині хвилі за допомогою перетворення лазерного випромінювання з плавно перестроюваною частотою.